译自原文
Low resistivity of Si-doped n-type Al0.68Ga0.32N on sapphire by two-step growth for high power electronics
原文链接
https://doi.org/10.1063/5.0324707
原文作者
Abhishek Chatterjee, 1,a) Zeki S. Pehlivan, 1 Martin Frentrup, 1 Sidra A. Dar, 1 Gunnar Kusch, 1 Menno J. Kappers, 1 David J. Wallis, 1,2 and Rachel A. Oliver 1
AFFILIATIONS
1 Department of Materials Science and Metallurgy, University of Cambridge,
2Centre for High Frequency Engineering, Cardiff University,
项目支持方
英国工程与自然科学研究理事会（EPSRC）、英国布里斯托大学等
摘要
富铝AlGaN是制备深紫外光电器件与高功率功率电子的理想候选材料，然而在低成本蓝宝石衬底上实现高效n型导电仍面临巨大挑战，这主要归因于高位错密度、缺陷辅助补偿效应以及有限的施主激活效率。本研究系统研究了MOVPE外延生长的Al₀.₆₈Ga₀.₃₂N中Si掺杂行为，并阐明了制约其电导率的关键补偿机制。阴极荧光分析揭示了一个位于∼2.6 eV的特征发光峰，该峰源于包含Si的阳离子空位复合体(VIII–n⋅SiIII)；当Si掺杂AlGaN层在中高温下生长时，该缺陷的出现与载流子浓度的急剧下降直接相关。为克服上述局限，本文提出了一种两步生长策略：首先生长高温非故意掺杂AlGaN层，以降低结构缺陷密度并改善表面形貌；随后生长低温Si掺杂AlGaN层，有效抑制VIII–n⋅SiIII复合体的补偿作用。该方案成功在蓝宝石衬底上获得了低至1.09×10⁻² Ω·cm的Al₀.₆₈Ga₀.₃₂N电阻率。本研究展示了一种在蓝宝石衬底上突破高铝组分AlGaN掺杂瓶颈的有效途径，为实现可规模化制造的高性能深紫外光电器件与功率电子奠定了基础。
引言
AlGaN 具有可调的宽直接带隙（从 GaN 的 3.4 eV 到 AlN 的 6.2 eV）以及高达 3.75 MV/cm（GaN）至 15 MV/cm（AlN）的临界击穿场强，因此在紫外（UV）光电器件与高功率功率电子中备受关注。在功率电子领域，相较于 Si 基横向器件，AlGaN 基垂直晶体管可提供更高的击穿电压、更快的开关速度以及更低的导通损耗，使其成为高功率密度、高效散热应用场景的理想选择。要实现上述器件所需的性能，关键在于在 AlGaN 层上获得低阻 p 型与 n 型接触。特别是垂直结构 AlGaN 功率器件与二极管，需要高导电 n 型层以降低电流扩展层、接触层以及源/漏区的串联电阻。因此，在富铝 AlGaN 中实现高浓度自由载流子，是减小导通损耗、支撑高效高压工作的核心前提。然而，AlGaN 外延层掺杂过程中的点缺陷控制仍是主要挑战，制约了其在光电子与功率电子领域的广泛应用。硅（Si）是 AlGaN 中常用的 n 型掺杂剂，易于以取代式杂质形式占据 III 族格点，在 GaN 到 AlN 的全组分范围内均表现为施主。但相比 Si 掺杂 GaN，高 AlN 摩尔分数的 Si 掺杂 AlGaN 表现出明显更高的电阻率。n 型 AlGaN 中自由载流子浓度下降主要可由两方面解释：其一，Si 掺杂剂的激活能随 AlN 摩尔分数增加而成上升趋势。
其二，源于特定点缺陷与杂质（如氮位碳 CN）以及 Si 自补偿效应的补偿机制同样限制了载流子浓度。据报道，当 Si 浓度超过某一阈值时，AlGaN 呈现出典型的“膝点行为”（knee behavior），即电阻率随 Si 掺杂量的进一步增加而上升。这一现象界定了 Si 在 n-AlGaN 中的实际掺杂极限，进而制约了可获得的自由载流子浓度上限——该参数是优化 AlGaN 基光电器件性能的关键指标。Chichibu 等人提出，高掺杂水平下的自补偿效应源于含 Si 的阳离子空位复合体（VIII–n⋅SiIII），该机制亦得到 Harris 等人密度泛函理论（DFT）模型的支持。此类复合体表现为受主型缺陷，可对 Si 掺杂 AlN 及 AlGaN 的预期 n 型导电产生强烈补偿。为抑制 AlGaN 中 Si 的自补偿效应，学界已开展多项尝试。美国加州大学圣巴巴拉分校（UCSB）Speck 课题组报道，通过在生长过程中引入可控的三甲基铟（TMIn）气流，显著提升了 AlGaN:Si 的电导率。研究发现，在低 TMIn 流量条件下，电阻率的降低主要归因于适量 In 供给抑制了补偿缺陷的生成，并提高了 Si 施主的激活效率。然而，由于 AlGaN 生长所需的高温环境会导致 In–N 键热稳定性较差，加之极低 TMIn 流量的精确控制难度较大，该方法存在工艺可控性差、操作复杂等问题。此外，除 VIII–n⋅SiIII 外，CN 亦是 n 型 AlGaN 中另一重要的受主型缺陷，充当电子的补偿源。研究指出，CN 是低 Si 掺杂水平下的关键补偿缺陷，也是 Si 掺杂 GaN 中普遍存在低掺杂极限的重要原因。
除点缺陷相关的挑战外，AlGaN中Si掺杂所能达到的自由电子浓度还受到位错介导补偿效应的严重制约。当穿透位错密度较高时，位错会引入缺陷能级，充当补偿中心，捕获或中和施主电子，从而显著降低掺杂效率。例如，在高穿透位错密度的衬底上生长的富铝AlGaN薄膜中，“膝点行为”（即继续增加Si掺杂不再提升、甚至反而降低自由载流子浓度）会在比低位错密度薄膜更低的Si掺杂水平下提前出现。近年来，低缺陷AlN单晶衬底（位错密度<10³ cm⁻²）的发展使得制备少延伸缺陷的富铝AlGaN成为可能。Bryan等人的研究表明，在高结晶质量AlN衬底上生长的AlGaN可在更宽的Si掺杂范围内维持较高电导率；而在高位错密度蓝宝石衬底上生长的样品则表现出更强的补偿效应及更低的净电子浓度。在相同Si掺杂浓度下， AlN单晶衬底上生长的Si掺杂AlGaN的电子浓度可比蓝宝石衬底上的高出一个数量级。然而，此类衬底高昂的成本阻碍了其大规模商业化应用。相较于AlN单晶衬底，蓝宝石凭借优异的成本优势、成熟的制备工艺以及与现有光电器件生产线的良好兼容性，仍是众多商业应用的首选衬底。但蓝宝石与III族氮化物间较大的晶格失配会在外延层/衬底界面处诱发高密度位错，加剧缺陷相关的补偿效应。因此，在蓝宝石衬底上实现AlGaN的高n型导电，至今仍是一项重大挑战。
本研究以蓝宝石衬底上铝组分约为68%的AlGaN为研究对象，系统探究其掺杂行为与补偿机制，并进一步明确关键补偿点缺陷的物理本质。通过采用一种两步生长策略——先生长高温非故意掺杂AlGaN层以降低位错密度、改善表面形貌，继而生长低温Si掺杂AlGaN层以抑制点缺陷介导的补偿效应——我们在蓝宝石衬底上实现了铝组分达68%的、具有当前领先水平的低阻n型AlGaN。该策略不仅拓宽了有效掺杂窗口，还为理解补偿点缺陷及其与位错的相互作用提供了新的视角。上述结果提供了一种克服富铝AlGaN中Si掺杂长期难题的可行途径，有望推动可规模化制备的高性能深紫外光电器件与功率电子的发展。
实验方法
本研究中所有AlGaN基外延结构均在工业级旋转盘式（转速约1200 rpm）金属有机气相外延（MOVPE）反应室（Veeco Propel）中生长，以三甲基镓（TMGa）、三甲基铝（TMAl）和氨气（NH₃）作为前驱体，硅烷（SiH₄）作为Si掺杂源。蓝宝石衬底在生长前进行预处理：于H₂气氛中1100 °C退火5 min，随后进行3 s的TMAl预沉积。在此基础上，于1100 °C生长1 μm厚AlN缓冲层。随后，在该AlN/蓝宝石模板上进一步生长不同系列的样品，包括非故意掺杂AlGaN（NID-AlGaN）与Si掺杂AlGaN（AlGaN:Si）。基础外延结构如图1(a)所示，其中NID-AlGaN层与AlGaN:Si层的厚度分别固定为600 nm和200 nm。为对比两步生长法的效果，另制备了一组对照样品，其NID-AlGaN与AlGaN:Si层采用相同温度生长。样品系列设置如下：系列I仅生长NID-AlGaN层即终止生长，并通过将其生长温度由1035 °C提升至1100 °C，优化外延层晶体质量。系列II与系列III则在优化后的NID-AlGaN层上生长AlGaN:Si层。系列II中，Si掺杂浓度固定为9×10¹⁸ cm⁻³，而将Si掺杂AlGaN的生长温度在1000–1090 °C范围内调节。系列III则针对Si掺杂AlGaN层的三个特定生长温度——标记为(a) 1070 °C、(b) 1035 °C和(c) 1000 °C——系统改变[Si]掺杂浓度。所有样品的具体生长参数汇总于表I。所有MOVPE生长的AlGaN层均采用恒定V/III比（640）与反应室压力（75 Torr）。样品表面形貌利用Olympus BX-60微分干涉差（DIC）光学显微镜进行表征；表面微观拓扑结构则采用Bruker Dimension Icon Pro原子力显微镜（AFM），在PeakForce Tapping模式下进行测试。
我们采用了Panalytical PW3050/65 X’Pert Pro高分辨率X射线衍射仪（HRXRD）表征外延结构的结晶质量。该设备配备Cu Kα₁辐射源、镜面光学组件、四晶Ge单色器、欧拉环（Eulerian cradle）及正比计数器。n-AlGaN层的发光特性利用Attolight Allalin 4027 Chronos扫描电子显微镜–阴极荧光（SEM–CL）联用系统进行测试：室温（RT）下，加速电压设为10 kV，探针电流为20 nA。电学性能测试在Ecopia HMS 5000霍尔效应测试系统上进行，该系统集成Keithley 2400源表进行信号采集。所测得的霍尔数据主要反映Si掺杂AlGaN层的输运特性。由于底层AlN模板及NID-AlGaN层均未引入故意掺杂，且富铝AlGaN具有宽禁带特性，二者均呈高阻态，其自由载流子浓度通常比Si掺杂层低数个数量级——往往低于本测试系统的检测下限。鉴于Si掺杂AlGaN层因含有高浓度施主而电导率显著提升，来自底层的外延寄生导电（parallel conduction）效应可忽略不计。因此，由此提取的霍尔载流子浓度、迁移率及电阻率，主要表征了Si掺杂AlGaN层自身的电学输运性质。n型AlGaN层中的Si掺杂浓度，则依据AlGaN:Si校准样品的二次离子质谱（SIMS）数据进行内插或外推估算得出。
图 1. (a) n型AlGaN对照样品结构示意图；(b) 该样品对称(0002)反射面的实测与模拟ω–2θ XRD扫描曲线；(c) 非对称()衍射面的倒易空间映射图（RSM）；(d) 蓝宝石衬底上AlN模板生长的Al0.68Ga0.32N异质外延薄膜AFM显微图像。
表 I. 对照样品及不同系列无/有Si掺杂AlGaN样品的生长温度与[Si]掺杂浓度。
结果与讨论
A. Si掺杂AlGaN的结构与电学特性
对照样品 AlGaN:Si / NID-AlGaN / AlN / 蓝宝石 的 HRXRD ω–2θ 扫描曲线如图 1(b) 所示，实测数据与 (0002) 反射面的模拟谱线吻合良好。由 HRXRD 分析可得，AlGaN 中 Al 的实际组分约为 (68 ± 1)%。此外，图 1(c) 非对称 () 反射面附近的倒易空间映射（RSM）证实，AlGaN 层相对于底层 AlN 处于强应变状态，面内晶格弛豫度约为 15%。需要说明的是，对照样品中的 NID-AlGaN 与 Si 掺杂 AlGaN 层均在 1035 °C 的较低温度下生长，其目的在于抑制高温下易形成的VIII–n⋅SiIII 缺陷复合体，从而最小化 Si 的自补偿效应。Armstrong 等人曾指出，将生长温度从 1170 °C 降至 1060 °C 可显著提升 n 型 AlGaN 的掺杂效率，使自由载流子浓度从 ∼2.9×10¹⁷ cm⁻³ 提高至 2×10¹⁸ cm⁻³。本对照样品的 SiH₄ 流量固定为 0.27 μmol/min，经 SIMS 标定，对应 AlGaN 中 [Si] 掺杂浓度为 1.5×10¹⁹ cm⁻³。
室温霍尔测试测得的自由载流子浓度约为 1 × 10¹⁶ cm⁻³，较样品中 Si 掺杂浓度低三个数量级，表明存在显著的自补偿效应。图 1(d) 给出了 AlGaN:Si/AlGaN-NID/AlN/蓝宝石结构的原子力显微（AFM）图像，可见表面较为粗糙，均方根粗糙度达 2.49 nm。这主要归因于蓝宝石衬底上生长的 AlGaN 中位错密度较高，导致台阶钉扎并诱发明显的螺旋生长，进而形成整体粗糙的表面及六方丘形貌。需指出的是，生长温度对高 Al 组分 AlGaN 的表面形貌及位错密度均有显著影响。已有研究表明，采用 MOVPE 法生长 AlGaN 时，随着生长温度升高，位错密度降低，薄膜质量明显改善。此外，Nagamatsu 等人近期报道了高温 MOVPE 生长 AlN 的结果：与低温生长所得粗糙表面和高缺陷密度相比，高温生长使位错密度降低两个量级以上，同时获得了具有清晰单层台阶的原子级平坦表面。因此，有必要系统评估非故意掺杂（NID）AlGaN 层的表面形貌与晶体质量随生长温度的演变规律，系列 I 样品即针对该问题展开研究。
B. 生长温度对非故意掺杂AlGaN结构质量与表面形貌的影响
在系列I实验中，生长温度由1035 ℃逐步提升至1100 ℃。图2(a)–2(c)分别展示了在1035 ℃、1070 ℃及1100 ℃下生长的典型NID-AlGaN层微分干涉差（DIC）显微图像。如图2(a)所示，于最低温度（约1035 ℃）下生长的样品表面粗糙，遍布六方丘。这主要归因于较低温度下吸附原子迁移率受限，表面扩散受阻，从而促进了三维岛状形核。随着生长温度升高，样品表面趋于平滑[见图2(b)和2(c)]。高温条件增强了表面扩散效应，有利于二维台阶流生长模式的建立。已有文献报道，提高生长温度有助于减小表面六方丘尺寸，这得益于外延过程中吸附原子迁移率及表面反应动力学的改善。然而，生长温度的选择需极为审慎：温度过高可能引发AlGaN表面热分解及组分偏离，或诱导寄生反应，反而导致材料质量恶化。图2(d)–2(f)展示了上述三个样品对应的原子力显微（AFM）图像。
均方根粗糙度随生长温度由1035 ℃升高至1100 ℃，由3.46 nm显著降低至0.89 nm。低温样品粗糙度显著偏高，源于表面六方丘的大量形成，这与前述DIC显微分析结果一致。研究表明，六方丘边缘易成为杂质掺入的择优位置及内应变源，进而导致杂质与点缺陷的局域化富集。因此，较低的生长温度易导致缺陷呈非均匀分布。
图 2. 非故意掺杂 AlGaN 层的微分干涉差（DIC）显微图像：(a) 1035 ℃、(b) 1070 ℃ 及 (c) 1100 ℃。相应样品的原子力显微（AFM）图像见 (d)–(f)。
图 3. 非故意掺杂 AlGaN 层对称 (0002) 与斜对称 (
) ω-摇摆曲线半高宽随生长温度的变化关系。
图3展示了不同生长温度下蓝宝石衬底上AlGaN层对称(0002)与斜对称()面的X射线ω-摇摆曲线展宽情况。随着生长温度升高，两种衍射峰的半高宽（FWHM）均呈现收窄趋势，表明AlGaN层中位错密度持续降低，晶体结构质量得以改善。尽管XRD半高宽的降幅相对有限，但对非故意掺杂（NID）AlGaN层的优化至关重要，其将显著提升Si掺杂AlGaN层的导电性能（详见第III D节）。上述结果表明，调控NID-AlGaN层的生长温度不仅有助于降低位错密度，还能有效抑制点缺陷及其复合体的形成。此类优化对于改善吸附原子表面动力学过程具有重要意义，最终可获得表面粗糙度更低、结构质量更优的AlGaN外延层。
C. Si掺杂AlGaN中的温度诱导补偿效应
鉴于过高温度会引发富AlGaN表面的热分解或诱发寄生反应，导致材料质量退化，本工作将非故意掺杂（NID）AlGaN的生长温度限定为1070 ℃；在此基础上，于系列II实验中改变生长温度制备了Si掺杂AlGaN层。对于Si掺杂浓度约为9 × 10¹⁸ cm⁻³的Al₀.₆₈Ga₀.₃₂N，霍尔测试测得的载流子浓度随生长温度升高呈系统性下降趋势，如图4(a)所示。该规律与已有报道一致：在富Al组分AlGaN中，高温生长会降低施主激活率并促进缺陷复合体的形成。为厘清补偿源，对不同温度下生长的n型AlGaN层进行了阴极荧光（CL）分析，结果如图4(b)所示。CL谱中可见三个特征发光带：位于5.0 eV附近的近带边（NBE）发射峰，对应于Al₀.₆₈Ga₀.₃₂N的光学带隙；以及两个中心分别位于约3.2 eV和2.6 eV的宽化杂质带。文献报道指出，3.2 eV杂质带与CN缺陷相关，而2.6 eV杂质带则源于孤立阳离子空位
（即带三重电荷的受主型阳离子空位）。近期研究进一步表明，在高Si掺杂AlGaN中，2.5–2.6 eV杂质带起源于复合体。本文第III D节亦显示，该杂质带发光强度随[Si]浓度升高而显著增强。因此，我们将此杂质带标记为VIII–n⋅SiIII（其中n = 0–3，代表环绕VIII空位的Si原子数）。值得注意的是，随着生长温度升高，该杂质带的发光强度显著增强[见图4(b)]。
在本研究的最高生长温度（1090 ℃）下，上述效应尤为显著：不仅VIII–n·SiIII复合体的特征发光显著增强，载流子浓度与迁移率亦同步大幅衰减。这表明，尽管适中的生长温度有助于提升晶体质量并改善掺杂剂并入效率，但温度过高会诱导强补偿性缺陷复合体的产生，从而严重制约n型导电性能。该现象与此前研究结论一致——在Al摩尔分数超过60%的AlGaN中实现高效Si掺杂本征困难，其深层施主能级与缺陷介导的补偿效应从根本上限制了材料的电学表现。鉴于VIII–n·SiIII复合体是导致高Si掺杂AlGaN性能受限的主导因素，本文进一步分析了该复合体与电学输运参数（载流子浓度及迁移率）的关联。图5绘制了固相Si掺杂浓度约为9 × 10¹⁸ cm⁻³的Si掺杂AlGaN中，霍尔测试提取的电学参数随2.6 eV杂质带与近带边（NBE）发射峰强度比的变化关系，数据源自图4所示的同一样品组。当2.6 eV/NBE强度比低于约10时，载流子浓度未见显著变化[图5(a)]，表明复合体VIII–n·SiIII浓度远低于浅能级Si施主浓度。然而，迁移率随强度比增大呈现明显下降趋势[图5(b)]，这与VIII–n·SiIII复合体增强的电离杂质散射效应相符。由于电离杂质散射限制的迁移率与离子电荷数（Z）的平方成反比，且Si施主为单价，而VIII–n·SiIII复合体的电荷态取决于其周围配位的Si原子数，可在Z = 3至1范围内变化，因此迁移率随缺陷特征信号增强而逐渐下降的现象，暗示本系列样品中VIII–n·SiIII复合体的平均电荷数大于1。这意味着单个复合体引发的载流子散射强度远高于单一Si施主。一旦2.6 eV/NBE强度比超过临界阈值（约20），载流子浓度即急剧下降[图5(a)]，这归因于绝大多数自由电子被VIII–n·SiIII受主俘获——在高温生长条件下，此类缺陷浓度已接近浅施主浓度。此时，电学性能转而由高电荷态的VIII–n·SiIII复合体主导，强载流子散射效应亦导致迁移率同步骤降[图5(b)]。
图 4. (a) Si掺杂AlGaN载流子浓度随生长温度的变化关系；(b) 不同生长温度样品的阴极荧光（CL）光谱。图(a)中阴影区域标定了高温下Si相关缺陷复合体开始形成的临界区间，该区间对应载流子浓度的陡降。
图 5. (a) 载流子浓度与 (b) 迁移率随CL光谱中2.6 eV杂质带与近带边（NBE）发射峰强度比的变化关系。所有样品的Si掺杂浓度均约为9 × 10¹⁸ cm⁻³。
D. 基于两步生长法的n型AlGaN电导率增强
综合系列I与系列II样品的研究结果可知，适度升高的生长温度对于降低高Al组分AlGaN的穿透位错密度、改善表面形貌至关重要；然而，为抑制Si掺杂的自补偿效应，又需采用较低的生长温度。基于此，本文提出一种双层生长策略：首先在约1070 ℃下生长非故意掺杂（NID）AlGaN层，以奠定AlGaN的表面形貌基础；随后在其上于相对较低的温度（约1000 ℃）下生长Si掺杂AlGaN层。由于降温会促进Ga并入AlGaN，因此相应调整了III族元素流量，以确保两层AlGaN的Al组分均稳定在约68%（经高分辨X射线衍射HRXRD确认）。采用此优化工艺，在系列III中制备了最终样品组，重点考察了三种不同生长温度下AlGaN载流子浓度随Si掺杂浓度的变化规律（见表I）。图6展示了Al组分68%的n型AlGaN中载流子浓度与电阻率对Si浓度的依赖关系。利用二次离子质谱（SIMS）对部分样品进行了Si含量定量，其余样品则在“质量流量限制掺入”假设下通过线性插值估算Si浓度。如图6(a)所示，可识别出两个截然不同的掺杂区间：（i）低掺区间：掺入的[Si]作为浅施主被有效激活；（ii）高掺区间：自由载流子浓度的增幅显著低于[Si]的线性增长趋势。随着AlGaN:Si生长温度的降低，这两个区间的转折点向更高的[Si]浓度方向移动。对于1000 ℃生长的AlGaN:Si样品，当Si浓度提升至2 × 10¹⁹ cm⁻³前，载流子浓度持续上升，电阻率不断下降；在该Si浓度下，1000 ℃生长系列的n-AlGaN层实现了最高载流子浓度1 × 10¹⁹ cm⁻³与最低电阻率1.09 × 10⁻² Ω·cm（见图6(a)与6(b)中红色箭头所示）。当Si浓度进一步超过2 × 10¹⁹ cm⁻³时，自补偿效应导致电阻率急剧攀升。除载流子浓度与电阻率外，本文还提取了所有样品的霍尔迁移率（详见补充材料）。迁移率数值在低Si浓度（约1 × 10¹⁸ cm⁻³）时约为80 cm²/V·s，而在高Si浓度（约1 × 10¹⁹ cm⁻³）时降至30–50 cm²/V·s，呈现随Si掺入量增加而逐渐递减的趋势。在低掺区间，由于大多数Si原子作为电离浅施主存在，且缺陷相关散射受限，迁移率维持在相对较高水平；进入高掺区间后，迁移率下降则源于施主电离杂质散射与VIII–n·SiIII等补偿缺陷附加散射的共同作用。尽管如此，在优化生长条件（1000 ℃生长Si掺杂层）下，当载流子浓度达到约1 × 10¹⁹ cm⁻³时，迁移率仍保持在55 cm²/V·s左右，与已报道的相近Al组分及掺杂水平的富Al AlGaN数据相当⁷。为厘清补偿源，对1000 ℃生长的n-AlGaN层进行了CL分析，结果如图7(a)所示。可见随着Si掺入量增加，缺陷相关发射的主峰位置发生明显偏移，由约3.2 eV向约2.6 eV转移。
图 6. (a) 载流子浓度与 (b) 电阻率随蓝宝石衬底上AlGaN中估算Si掺入浓度[Si]的变化关系。图(a)中黑色虚线标示了Si完全电离（100%激活）的理论基准；红色箭头分别指向(a)中载流子浓度峰值与(b)中电阻率极小值。
值得注意的是，2.6 eV峰的出现恰与高掺区间的起始相吻合。2.6 eV杂质带的快速增强与图6(b)中高Si掺杂下电阻率的上升密切相关，表明VIII–n·SiIII复合体的形成引发了载流子补偿。图7(b)展示了载流子浓度及2.6 eV缺陷带与近带边（NBE）发射峰强度比随Si掺杂浓度的变化关系。在达到临界掺杂限前，载流子浓度随Si掺杂急剧上升，而此时VIII–n·SiIII复合体相关的缺陷发光相对较弱。然而，一旦掺杂浓度超过约2 × 10¹⁹ cm⁻³，缺陷相关发光强度骤增，同时自由载流子浓度迅速回落，标志着补偿效应的开启。
两步生长策略的有效性通过对比参照样与系列III样品（生长温度1035 ℃）得以凸显：二者Si掺杂浓度均为1.5 × 10¹⁹ cm⁻³，但系列III样品的自由载流子浓度达1.8 × 10¹⁸ cm⁻³（见图6(a)中该温度系列的末端数据点），较系列I样品（1 × 10¹⁶ cm⁻³）高出两个数量级。需指出的是，参照样品的NID-AlGaN与AlGaN:Si层均在1035 ℃下生长，而系列III采用温度调制策略——NID-AlGaN层于1070 ℃生长，AlGaN:Si层则于1035 ℃生长。这清晰表明，该两步法通过抑制VIII–n·SiIII复合体的形成，显著削弱了载流子补偿效应，大幅提升了施主激活效率。此类低阻率富Al AlGaN层，对于降低未来AlGaN基垂直及横向功率器件的结构接触电阻与源/漏电阻具有重要价值。
E. 缺陷发光与空间不均匀性
为探究第III D节所述两个样品中的组分不均匀性及杂质/缺陷复合体分布，本研究利用阴极荧光（CL）高光谱成像技术对其缺陷相关发光特征进行了分析，并与对应区域的二次电子（SE）图像进行了关联比对（图8）。为提升CL图谱的可解读性，额外绘制了室温平均光谱——该光谱由高光谱CL数据集中所有像素点的单点光谱平均所得。需指出的是，CL信号主要源自样品表层约200 nm深度，因而仅对第二步低温生长区域的杂质分布敏感。如图8(a)均值光谱所示，可识别出三个分立的特征峰，按能量由高到低依次标记为峰1至峰3。位于约5 eV（248 nm）处的峰1对应近带边（NBE）发射。两样品均在约2.6 eV（476 nm）处观测到标记为峰3的宽化发光带，该峰源于VIII–n·SiIII缺陷复合体。除上述两峰外，采用传统一步法生长的参照样品中还存在一中心位于4.36 eV（284 nm）的发射带，标记为峰2。文献报道指出，该杂质带源于浅施主（如氮位氧ON）与带单负电荷的阳离子空位复合体（如(VGa–2ON)−）之间的辐射复合。鉴于此类杂质复合体可俘获电子，其存在将如峰3对应的VIII–n·SiIII缺陷复合体一般，导致AlGaN电导率下降。因此，峰2与峰3均会对Si掺杂AlGaN中的自由载流子浓度产生削减作用。值得注意的是，参照样品与两步法生长样品间，峰1与峰2的相对强度发生了显著反转。
图 7. (a) 蓝宝石衬底上不同Si掺杂浓度Al₀.₆₈Ga₀.₃₂N薄膜的室温阴极荧光（CL）光谱。随着掺杂浓度升高，与CN缺陷相关的3.2 eV杂质带强度逐渐减弱，而以∼2.6 eV为中心的VIII–n·SiIII缺陷复合体宽化发射峰显著增强。(b) 载流子浓度及2.6 eV杂质带与近带边（NBE）发射峰强度比随Si掺杂浓度的变化关系。
图 8. (a) 参照样品与两步法生长样品的CL图谱均值光谱对比；[(b)–(d)] 参照AlGaN及[(e)–(g)] 两步法生长AlGaN的二次电子（SE）图像，以及峰1与峰2对应的单色CL成像图。
为进一步探究均值光谱中上述两峰的空间分布特征，本文对相同视场下的单色峰值波长CL成像图与对应SE图像进行了比对。图8(b)的SE图像显示，参照AlGaN样品表面遍布六方丘；图8(c)与8(d)则分别给出了峰1与峰2的单色CL成像图。为便于直接对比，两峰的发光强度均采用相同的标尺。CL成像结果显示，图8(c)中峰1与图8(d)中峰2的发光特征存在显著差异：图8(c)成像区域内，近带边（NBE，峰1）发射整体微弱；而在同一视场下，图8(d)却观测到极强的峰2缺陷相关发射。这表明，未经工艺优化的AlGaN中广泛存在(VGa–2ON)−复合体。然而，两步法生长的AlGaN层呈现出截然不同的特征[图8(e)–8(g)]：SE图像[图8(e)]显示表面平滑，未见清晰的六方形貌；在同一视场下，该样品不仅峰2发射显著减弱，峰1的NBE发射亦大幅增强。
峰2发射的显著抑制表明，与之相关的缺陷复合体密度大幅降低，从而减少了这些位置的载流子俘获。加之峰3缺陷相关发射的同步减弱，使得该样品的自由载流子密度较参照样品提升了两个数量级——在参照样品中，NID与Si掺杂AlGaN层均于相同温度下
此外，对照样品的单色CL成像图[图8(d)]显示，六方丘中心区域的峰2发射显著增强，该特征通过与图8(b)的SE图像比对得以确认。图8(b)中以红色虚线勾勒出六方丘轮廓，图8(d)中则以黄色虚线六边形标示其对应位置，以便于辨识。为阐释六方丘及其周边区域观测到的发射增强现象，选取丘顶区域与周边区域两个位置，对峰2相关的CL光谱进行对比分析[图9]。图9(a)的SE图像中，红色箭头“1”与蓝色箭头“2”分别标示上述两区域；图9(b)中相应的CL单点光谱分别以红、蓝曲线表示。由图9(b)可见，六方丘顶部平坦区域的NBE发射位于约5.07 eV（244 nm），对应AlN摩尔分数为68%的AlGaN；而六方丘边缘区域的NBE发射则出现约0.17 eV的红移，对应Al组分略降至约64%。该能移亦导致(VGa–2ON)−缺陷复合体的发射峰（即图8(a)中标记的峰2）发生红移。为探究图8(b)光谱中识别出的两种NBE峰位的空间分布特征，采用带通滤波技术提取特定能量窗口内的CL发射强度。图9(b)的单点光谱中，红、蓝矩形条分别标示约5.07 eV与4.9 eV的NBE能量区间，其对应的带通滤波CL强度成像图分别展示于图9(c)与图9(d)。由图可见，Al组分约68%的AlGaN的NBE发射源自六方丘顶部的平坦区域[图9(c)]；而朝向六方丘边缘及外围区域的发射则相较于68% Al组分的NBE峰发生红移[图9(d)]。
图 9. (a) 二次电子（SE）图像；(b) CL单点光谱；以及展示(a)中≈5.07 eV与(d)中≈4.9 eV峰位分布的带通滤波CL强度成像图。红色与蓝色箭头分别标示六方丘的顶部平坦区域及其周边边缘。
如图9(d)所示。Uesugi等人提出，六方丘边缘处的低能发射源于丘坡处密集台阶-平台结构导致的Ga并入量增加。他们通过采用偏切衬底，成功减小了六方丘的尺寸与密度。由此推断，图8(a)均值光谱中峰2所对应的宽化发射，很可能源自(VGa–2ON)−缺陷复合体；而该峰的展宽特征，则与两步法工艺优化前AlGaN中六方丘顶部与边缘区域Ga并入速率差异所引起的组分涨落，进而导致缺陷发射能漂移密切相关。
图 10. n-AlGaN层电阻率随AlN摩尔分数的变化关系。图中汇总了本研究结果及文献报道数据，以供对比。
采用改进型两步生长模型后，不仅缺陷相关发射显著减弱，六方丘密度及其伴生的Ga过量并入现象也得到有效抑制，从而使峰2发射大幅降低[见图8(a)中红线]。该趋势在所有两步法生长样品中均得到一致观测。最后，我们将所制备n型AlGaN的最低电阻率数据与现有文献进行了系统对标[图10]。借助两步生长技术，我们在AlN摩尔分数68%的n-AlGaN中实现了迄今最低的电阻率。具体而言，Al₀.₆₈Ga₀.₃₂N层在Si掺杂浓度为2 × 10¹⁹ cm⁻³时，电阻率降至1.09 × 10⁻² Ω·cm。上述结果表明，通过两步法优化生长条件，可在保障表面形貌与晶体质量的同时，有效突破高Al组分AlGaN合金的掺杂瓶颈。
结论
综上所述，本研究证实蓝宝石衬底上高Al组分AlGaN的Si掺杂效率，从根本上受制于结构缺陷及VIII–n·SiIII复合体引起的补偿效应。通过电学输运特性与阴极荧光（CL）分析的细致关联，明确了∼2.6 eV缺陷发射峰的出现标志着高Si浓度下补偿机制占据主导，导致载流子激活率下降。适度升高的生长温度虽有助于改善表面形貌并小幅降低穿透位错密度，但同时加剧了Si自补偿倾向。为此，本研究采用两步生长法突破了上述局限：高温生长的非故意掺杂（NID）AlGaN层有效降低了位错密度并优化了表面形貌；继而在其上低温生长Si掺杂AlGaN层，最大限度抑制了VIII–n·SiIII等补偿缺陷复合体的形成。该协同策略使n-AlGaN层的载流子浓度提升两个数量级，并在蓝宝石衬底的Al₀.₆₈Ga₀.₃₂N中实现了低至1.09 × 10⁻² Ω·cm的电阻率。尽管本研究聚焦于Al₀.₆₈Ga₀.₃₂N体系，所提出的温度调制两步生长策略有望推广至更广泛的AlGaN组分范围。鉴于VIII–n·SiIII等缺陷复合体引起的补偿是富铝AlGaN中Si掺杂的共性瓶颈，这种分别对非掺杂层与掺杂层生长条件进行独立优化的温控生长方案，预期对其他AlGaN合金体系同样有效（最优温度可能因Al组分差异及相关的表面动力学与施主激活能变化而有所调整）。本研究展示的两步法为制备具备国际先进水平的n型AlGaN提供了一种简便、高效且可扩展的技术路线，为下一代深紫外光电器件、探测器及高功率功率电子提供了替代AlN衬底的成本优势解决方案。